Диагностирование технического состояния стальных трубопроводов - очень сложная проблема. Для подобных объектов при отсутствии контроля на всем протяжении сложен даже первый шаг оценки состояния – выявление дефектов металла (собственно дефектоскопия).

Кроме того, для обеспечения безопасной эксплуатации трубопроводов необходимо иметь достоверную информацию о распределении механических напряжений по длине объекта, направление и уровень воздействия на трубопровод внешних сил. Современные численные методы оценки механических напряжений пока не получили широкого распространения ввиду многообразия и сложности реальных условий эксплуатации.

Магнитная томография – метод определения технического состояния трубопроводов на основе оценки напряженно-деформированного состояния.

Углеродистая и микролегированная сталь, материал труб подавляющего большинства всех трубопроводов, обладает уникальным свойством намагничиваться под воздействием как внешнего магнитного поля, так и при воздействии механических нагрузок, и сохранять остаточную намагниченность после снятия намагничивающего воздействия. Так как наша планета обладает магнитным полем, стальные трубопроводы подвергаются намагничивающему воздействию и создают собственное магнитное поле.

Физические основы метода

Основным физическим свойством ферромагнитного состояния вещества является наличие самопроизвольной намагниченности (I_s) даже при отсутствии внешнего магнитного поля (Н_е = 0). Это обусловлено тем, что между некоторыми группами электронов ферромагнитного кристалла (спиновые магнитные моменты которых являются носителями магнетизма в этих телах) действует мощное электростатическое (обменное) взаимодействие. Минимуму энергии соответствует параллельная ориентация спиновых моментов. Однако в естественном термодинамически равновесном состоянии реальный ферромагнитный образец конечных размеров в отсутствие внешнего магнитного поля всегда лишен результирующей намагниченности. Это объясняется тем, что, помимо обменного взаимодействия, которое стремится создать в теле намагниченность, существуют еще магнитные взаимодействия, для которых наличие результирующей намагниченности образца является термодинамически невыгодным. Как правило, при наличии результирующей намагниченности в конечном образце на его наружной поверхности возникают поверхностные магнитные «заряды», связанные со скачком нормальной слагающей вектора намагниченности у внешних границ образца (Div I_s ≠ 0). Этим «зарядам» соответствует магнитное поле Н_с с положительной энергией. Поэтому такое «намагниченное» состояние оказывается термодинамически неравновесным (при Н_е= 0). Следовательно, должен иметь место процесс саморазмагничивания, переводящий ферромагнитный образец из состояния с максимальной результирующей намагниченностью (которую можно достичь в сильном внешнем поле Н_е) в квазиразмагниченное состояние с минимумом термодинамического потенциала при Н_е=0.

Очевидно, что при этом переходе в равновесное состояние, который с неизбежностью связан с процессом хотя бы частичного саморазмагничивания, роли обменного и магнитного взаимодействий будут прямо противоположны. Обменные «силы» стремятся сохранить I_s ≠ 0, а магнитные — перевести образец в состояние с I_s = 0. В результате должно установиться некоторое равновесное «компромиссное» состояние. Природа этого состояния определяется специфическими особенностями двух взаимодействий. Мощное электростатическое обменное взаимодействие относится к типу близкодействующих, а более слабое — магнитное - к типу дальнодействующих. Именно поэтому может осуществиться такое равновесное пространственное распределение самопроизвольной намагниченности I_s в образце конечных размеров, при котором практически во всем объеме тела, за исключением небольшой части, сохраняется параллельность спиновых магнитных моментов и вместе с тем практически удовлетворяется требование минимума энергии магнитных взаимодействии (Div I_s ≠ 0). Характер такого равновесного состояния ферромагнитных тел был предсказан еще в 1907 г. П. Вейссом в его гипотезе доменов. Свое теоретическое обоснование она получила в работах Я.И. Френкеля, Я.Г. Дорфмана, Ф.Блоха и в фундаментальном исследовании Л.Д.Ландау и Е.М.Лифшица.

В самом общем виде можно сказать, что любое нарушение однородности ферромагнитного образца (к числу последних относится внешняя граница образца и любые «внутренние» его дефекты — чужеродные включения, неоднородности состава, пустоты, трещинки, границы зерен в поликристаллах, блоки мозаики в монокристаллах, неоднородности внутренних упругих напряжений, пластические деформации и т. п.) вызывает тенденцию к образованию местных замыканий магнитного потока внутри образца, при котором на любой «поверхности» нормальная слагающая намагниченности в идеале должна полностью исчезнуть (I_sn = 0). В этом случае в подавляющей часта объема выполнено требование минимума энергии обменного взаимодействия (однородность I_s ≠ 0), но при этом Div I_s ≈ 0 и поэтому энергия магнитного поля также практически отсутствует.

Однако последнее достигнуто ценой возникновения локальных замкнутых магнитных потоков, отделенных друг от друга границами раздела, на образование которых неизбежно затрачивается положительная «поверхностная» энергия, которая повышает полный термодинамический потенциал образца. Поэтому здесь возникает новая проблема — определения физической природы границ (точнее, граничных слоев) между отдельными замкнутыми потоками, т. е. между ферромагнитными областями (доменами), и соответствующей этим границам поверхностной энергии. Очевидно, что равновесная структура замкнутых потоков и границ между ними должна быть такова, чтобы полный термодинамический потенциал образца при этом был минимальным. При решении этой задачи необходимо принять во внимание еще тот факт, что магнитное взаимодействие проявляется не только в особой перестройке распределения I_s у «поверхностей» образца, но также и в том, что оно создает в теле магнитную анизотропию, поскольку в отличие от изотропного обменного взаимодействия магнитные силы существенно анизотропны.

Эта анизотропия сказывается в том, что в ферромагнитных кристаллах возникают оси легчайшего намагничивания, вдоль которых и стремятся ориентироваться векторы самопроизвольной намагниченности I_s в отдельных доменах. Кроме того, магнитное взаимодействие существенно связано с упругими напряжениями в образце благодаря явлению магнитострикции. Таким образом, и кристаллографическая природа образца, и его упруго-напряженное состояние определяют оси легчайшего намагничивания в образце. Всякое отклонение вектора I_s от направлений, параллельных этим осям, связано с появлением положительной энергии магнитной анизотропии (которая складывается из энергии естественной кристаллографической анизотропии и магнитоупругой энергии). В итоге равновесная доменная структура ферромагнитного образца оказывается зависящей не только от формы последнего и наличия в нем различных «дефектов», но также от кристаллографической структуры и упруго-напряженного состояния образца. Поэтому мы имеем дело с весьма сложной проблемой определения равновесного распределения самопроизвольной намагниченности в ферромагнетике при Н_е=0.

Общим теоретическим термодинамическим критерием для отыскания такого состояния является требование минимума полного термодинамического потенциала. Однако этот потенциал весьма сложным образом зависит как от внешних термодинамических величин — температуры Т и упругих напряжений σ (поскольку они определяют величину таких специфических физических величин, характерных для ферромагнитного состояния, как самопроизвольная намагниченность I_s, постоянные магнитной анизотропии К, магнитострикции λ_s и т. п.), так и от мельчайших деталей структурного состояния образца, его геометрической формы и размеров. Теория может помочь предсказать общий характер доменной структуры квазиразмагниченного равновесного состояния ферромагнитных образцов. Сложность решения всей проблемы доменной структуры в целом может быть частично преодолена, если идти путем решения таких отдельных частных задач, как задачи о расчете граничных слоев между доменами при различных типах их соседств, о расчете «замыкающих» областей у «поверхностей» различных типов, о расчете зависимости «толщины» доменов от размеров образца и т. п.

Здесь мы встречаемся со следующими новыми и сложными задачами: определением физического механизма зарождения областей обратной намагниченности (зародышей перемагничивания), расчетом смещения граничных слоев между доменами, перестройкой различных типов доменных структур с изменением величины внешнего поля, температуры или формы и размеров образца, определением соотношения между процессами смещения границ между доменами и процессами вращения векторов I_s в них и т. д.